( 304  ) 
\ U cos  <p  . dr  . ce  sin  cos  " dg)  — 
dg)  \ 5 
_ A \using)  . sin  r dg)  . cs  sin  cos  »-^g)  1 dr  = 
Ör  ( ' 
— (r)  sin  g)  . sin  r dg) . dr  . cs  sin  cos  «— 
(n  — 2)  U — — sin  r — (re  — 2)  U cos  r — /„  (r)  sin  r. 
' dr 
^ _ (n_2)  Utg\r—-tn  (r). 
TJ . ( COS  2(«-2)i  r . Xn  (^)  > 
— COS  2(n-2)i  ^ J 
r 
een  in  bet  tegenpunt  verdwijnende  functie,  die  we  —tA^)  stellen. 
We  hebben  dan  voor  een  willekeurige  flux  : 
>x=w  
J kn 
En  een  willekeurig  vectorveld  beschouwende  als  veroorzaakt, 
doordat  zijn  beide  afgeleiden  (de  magneten  en  wervelstelsels)  zich 
voortplanten  door  de  ruimte  tot  een  potentiaal,  volgens  een  in  het 
tegenpunt  verdwijnende  functie  van  den  afstand,  hebben  we  . 
x=v  • 
G.  De  Elliptische  En. 
I.  Ook  voor  de  elliptische  R,.  is  de  afgeleide  eener  willekeurige 
liinvectordistributie  een  integraal  van  elementair-wervelstelsels  Wy  W 
Wz,  die  resp.  de  eerste  en  tweede  afgeleide  zijn  van  een  geisoleerden 
lijnvector.  Voor  elementair-JV  zal  dus  moeten  komen  het  veld  van 
een  divergentiedubbelpunt. 
De  Schering’ sche  elementairpotentiaal  (»’)  is  hier  een 
meerwaardige  functie  (vgl.  Klein,  Vorlesungen  über  Nicht-Euklidische 
Geometrie),  moet  dus  als  zinloos  worden  beschouwd. 
II.  De  eenzijdige  elliptische  wordt  door  een  vlakke  E,i—i, 
tweemaal  beschouwd  met  tegengestelde  normaalrichtmg,  als  een 
tweezijdig  enkelvoudig  samenhangend  /^„-segment  door  een  tweezijdig 
